gurtov_v_a_tverdotelnaya_elektronika

Глава 1. Необходимые сведения из физики твердого тела

(например, кремний или германий), ввести в качестве примеси элемент 5-й группы, то получим донорный полупроводник (у него будет электронный тип проводимости), или полупроводник n-типа. Если же ввести в качестве примеси элемент 3-й группы, то получится акцепторный полупроводник, обладающий дырочной проводимостью (p-тип) (рис. 1.2).

Зона проводимости

Рис. 1.2. Энергетические схемы полупроводников n-типа (а) и p-типа (б)

Для того чтобы использовать для описания движения электронов и дырок в полупроводниках классические представления, вводятся понятия эффективных масс электрона и дырки m*n и m*p соответственно. В этом случае уравнения механики a = F/m*, или dp/dt = F, будут справедливы, если вместо массы свободного электрона (электрона в вакууме) m0 в эти уравнения подставить эффективную массу электрона m*n (p = m*n·υ). Эффективная масса учитывает влияние периодического потенциала атомов в кристалле полупроводника на движение электронов и дырок и определяется уравнениями дисперсии.

1.3. Статистика электронов и дырок в полупроводниках

Равновесные процессы — процессы, происходящие в телах, которые не подвергаются внешним воздействиям. В состоянии термодинамического равновесия для данного образца кристалла при заданной температуре существует определенное распределение электронов и дырок по энергиям, а также значения их концентраций. Вычисление концентраций основных и неосновных носителей заряда составляет главную задачу статистики электронов и дырок в кристаллах.

Рассматриваемая задача распадается на две части: квантово-механическую — нахождение числа возможных квантовых состояний электронов и статистическую — определение фактического распределения электронов по этим квантовым состояниям при термодинамическом равновесии.

1.3.1. Распределение квантовых состояний в зонах

Стационарные состояния электрона в идеальном кристалле характеризуются квазиимпульсом p. Запишем принцип неопределенности Гейзенберга для квазиимпульсов dpx, dpy и dpz:

1.3. Статистика электронов и дырок в полупроводниках

Перемножим соответственно левые и правые части этих соотношений. Получим:

где dp = dpx·dpy·dpz и dV = dx·dy·dz, то есть dp — это некоторый объем в пространстве квазиимпульсов px, py, pz, или внутри зоны Бриллюэна, а dV — некоторый объем внутри полупроводника. При этом объем dV — не обязательно бесконечно малая величина. Он может быть и конечным. Для расчета концентраций носителей заряда (то есть числа носителей в единице объема полупроводника) выделим внутри кристалла единичный объем dV = 1 см3. Тогда из (1.2) получим dp ≥ h3. То есть внутри объема dp = h3 в зоне Бриллюэна находится только одно квантовое состояние. Следовательно, h3 — это объем одной «квартирки» в зоне Бриллюэна, в которую по принципу Паули можно поместить два электрона с разными спинами. Поэтому число квантовых состояний, соответствующее элементу объема dp в зоне Бриллюэна и рассчитанное на единицу объема кристалла, равно dp/h3, то есть числу «квартирок» в объеме dp. При заполнении зоны проводимости электронами заполняются вначале самые нижние уровни. Зона проводимости — одномерная относительно энергии (рис. 1.3а). Зона Бриллюэна — трехмерная (px, py, pz) (рис. 1.3б). Заполнение зоны Бриллюэна начинается с самых малых значений квазиимпульса p. Поэтому в качестве dp надо выбрать элемент объема, заключенный между двумя очень близкими изоэнергетическими поверхностями (рис. 1.3б). Внутри этого тонкого шарового слоя радиусом p и толщиной dp число квантовых состояний будет равно:

Рис. 1.3. Диаграмма для расчета плотности квантовых состояний:

а) распределение электронов по энергии в зоне проводимости; б) зона Бриллюэна для расчета плотности состояний

Определим число квантовых состояний в зоне проводимости в узком интервале энергий от E до E + dE, рассчитанное на единицу объема кристалла. Его можно представить в виде N(E )dE, где N(E ) есть плотность состояний.

Вблизи дна зоны проводимости для случая изотропного параболического закона дисперсии энергия электрона:

Глава 1. Необходимые сведения из физики твердого тела

Отсюда:

31

Аналогичная формула получается и для валентной зоны, но только вместо (E – EC) напишем (EV – E ), а вместо mn — эффективную массу дырки mp.

Как видно из (1.6), плотность квантовых состояний возрастает по мере удаления от дна зоны проводимости.

1.3.2.Концентрация носителей заряда и положение уровня Ферми

Электроны как частицы, обладающие полуцелым спином, подчиняются статистике Ферми – Дирака. Вероятность того, что электрон будет находиться в квантовом состоянии с энергией E, выражается функцией Ферми – Дирака:

Рис. 1.4. Функция распределения плотности состояний в зоне проводимости N(E ), функции Ферми – Дирака f1 (T1 = 0), f2 (T2 > 0), f3 (T3 > T2) и Больцмана fБ

Глава 1. Необходимые сведения из физики твердого тела

Отметим, что в (1.9) перед интегралом появился множитель 2, что связано с тем, что на каждом уровне энергии могут находиться два электрона с противоположными спинами (принцип Паули).

Для расчета n и p по уравнениям (1.10) и (1.13) необходимо знать положение уровня Ферми F. Однако произведение концентраций электронов и дырок для невырожденного полупроводника не зависит от уровня Ферми, хотя зависит от температуры:

Это уравнение используется для расчета p при известном n или, наоборот, для расчета n при известном p. Величины ni при комнатной температуре и температуре жидкого азота для конкретных полупроводников приводятся в справочниках [82].

1.4. Концентрация электронов и дырок в собственном полупроводнике

Напомним, что полупроводник называется собственным, если в нем отсутствуют донорные и акцепторные примеси. В этом случае электроны появляются в зоне проводимости только за счет теплового заброса из валентной зоны, тогда n = p (рис. 1.5).

EC

F

EV

Рис. 1.5. Зонная диаграмма собственного полупроводника, иллюстрирующая процесс генерации свободных носителей заряда

При отсутствии внешних воздействий (освещение, электрическое поле и т. д.) будем обозначать концентрации свободных электронов и дырок с индексом нуль, то есть n0 и p0 соответственно. При n0 = p0 из (1.14) получаем:

Напомним, что значком ni принято обозначать концентрацию собственных носителей заряда в зоне проводимости и в валентной зоне. Для расчета NC и NV используется формула (1.11). Как следует из соотношения (1.15), концентрация собственных носителей определяется в основном температурой и шириной запрещенной зоны полупроводника. На рис. 1.6 представлена зависимость концентрации собственных носителей от температуры для наиболее распространенных полупроводников — кремния, германия, арсенида и фосфида галлия. Видно, что при изменении ширины запрещенной зоны в диапазоне от 0,6 эВ для германия до 2,8 эВ для фосфида галлия собственная концентрация ni при комнатной температуре изменяется от значения 1013 см–3 до 10 см–3.

Глава 1. Необходимые сведения из физики твердого тела

основных n0 и неосновных p0 носителей (на рисунке изображенных в виде кружков с минусами и плюсами).

ED

EC

F

Ei

EV

Рис. 1.7. Зонная диаграмма полупроводника n-типа

Соответственно если полупроводник легирован акцепторами с концентрацией NA, то концентрации основных p0 и неосновных n0 носителей будут:

p0 = NA и n0 = ni2 . (1.19)

NA

На рис. 1.8 приведена зонная диаграмма полупроводника p-типа, показывающая положение энергетических уровней акцепторной примеси EA (на рисунке это изображено в виде квадратиков с минусами) и схематическое соотношение концентраций основных p0 и неосновных n0 носителей.

EC

Ei

F

EA

EV

Рис. 1.8. Зонная диаграмма полупроводника p-типа

1.6.Определение положения уровня Ферми

Впредыдущих рассуждениях мы считали, что уровень Ферми задан. Посмотрим теперь, как можно найти положение уровня Ферми.

Для собственного полупроводника уравнение электронейтральности приобретает вид p – n = 0 или p = n. Если ширина запрещенной зоны полупроводника достаточно

велика (Eg много больше kT ) и если эффективные массы электронов mn и дырок mp одного порядка, то уровень Ферми будет достаточно удален от краев зон (EC – F > 2kT и F – EV > 2kT ) и полупроводник будет невырожденным.

Приравнивая значения концентраций электронов и дырок из соотношений (1.10) и (1.13), получаем:

Отсюда вычисляем F. Уравнение (1.20) — это уравнение первого порядка относительно eF kT . Это дает:

Выражение для значения энергии Ферми зависит от того, какие другие величины заданы. Если известны концентрации носителей заряда n и p в зонах, то значение F можно определить из формул (1.10) и (1.13). Так, для невырожденного полупроводника n-типа имеем:

Аналогично для невырожденного полупроводника p-типа:

Из выражений (1.23) и (1.24) видно, что чем больше концентрация основных носителей, тем ближе уровень Ферми к краю соответствующей зоны. Для донорного полупроводника в случае полной ионизации примеси n0 = ND. Тогда:

Для акцепторного полупроводника p0 = NA (1.19), тогда:

1.7. Проводимость полупроводников

При приложении электрического поля к однородному полупроводнику в последнем протекает электрический ток. При наличии двух типов свободных носителей — электронов и дырок — проводимость σ полупроводника будет определяться суммой электронной σn и дырочной σp компонент проводимости: σ = σn + σp. Величина электронной и дырочной компонент в полной проводимости определяется классическим соотношением:

где μn и μp — подвижности электронов и дырок соответственно. Детальный анализ проводимости полупроводников на основе кинетического уравнения Больцмана показывает, что величина подвижности μ определяется следующим соотношением:

где <τ> — усредненное время релаксации.

Для легированных полупроводников концентрация основных носителей всегда существенно больше, чем концентрация неосновных носителей, поэтому проводимость таких полупроводников будет определяться только компонентой проводимости основных носителей. Так, для полупроводника n-типа:

Глава 1. Необходимые сведения из физики твердого тела

Величина, обратная удельной проводимости, называется удельным сопротивлением:

Здесь ρ — удельное сопротивление, обычно измеряемое в единицах [Ом·см]. Для типичных полупроводников, используемых в производстве интегральных схем, величина удельного сопротивления находится в диапазоне ρ = (1÷10) Ом·см.

Подставляя соотношение (1.27) в (1.30), получаем:

где ND — концентрация доноров в полупроводнике n-типа в условиях полной ионизации доноров, равная концентрации свободных электронов n0.

В отраслевых стандартах для маркировки полупроводниковых пластин обычно используют следующее сокращенное обозначение типа: КЭФ-4,5. В этих обозначениях первые три буквы обозначают название полупроводника, тип проводимости, наименование легирующей примеси. Цифры после букв означают удельное сопротивление, выраженное во внесистемных единицах, — Ом·см. Например, ГДА-0,2 — германий, дырочного типа проводимости, легированный алюминием, с удельным сопротивлением ρ = 0,2 Ом·см; КЭФ-4,5 — кремний, электронного типа проводимости, легированный фосфором, с удельным сопротивлением ρ = 4,5 Ом·см [38, 39].

1.8. Токи в полупроводниках

Как уже отмечалось выше, проводимость, а следовательно, и ток в полупроводниках обусловлены двумя типами свободных носителей. Кроме этого, также есть две причины, обуславливающие появление электрического тока, — наличие электрического поля и наличие градиента концентрации свободных носителей. С учетом сказанного плотность тока в полупроводниках в общем случае будет суммой четырех компонент:

где j — плотность тока, jp — дырочная компонента, jn — электронная компонента, jnE — дрейфовая компонента электронного тока, jnD — диффузионная компонента электронного тока, jpE — дрейфовая компонента дырочного тока, jpD — диффузионная компонента дырочного тока.

Выражение для каждой из компонент тока дается следующими соотношениями:

где Dn — коэффициент диффузии электронов, связанный с подвижностью электронов μn соотношением [35—40]:

Dn = kTq μn .

Аналогичные соотношения существуют для коэффициентов диффузии дырок Dp и подвижности дырок μp.

1.9. Неравновесные носители

1.9. Неравновесные носители

Образование свободных носителей заряда в полупроводниках связано с переходом электронов из валентной зоны в зону проводимости. Для осуществления такого перехода электрон должен получить энергию, достаточную для преодоления запрещенной зоны. Эту энергию электрон получает от ионов решетки, совершающих тепловые колебания. Таким образом, преодоление запрещенной зоны электроном происходит обычно за счет тепловой энергии решетки. Концентрация носителей заряда, вызванная термическим возбуждением в состоянии теплового равновесия, называется равновесной.

Однако, помимо теплового возбуждения, появление свободных носителей заряда может быть связано с другими причинами, например в результате облучения фотонами или частицами большой энергии, ударной ионизации, введения носителей заряда в полупроводник из другого тела (инжекция) и др. Возникшие таким образом избыточные носители заряда называются неравновесными. Процесс введения неравновесных носителей заряда называют инжекцией. Следовательно, полная концентрация носителей заряда равна:

электронов и дырок. Если возбуждение избыточных электронов производилось из валентной зоны, а полупроводник однородный и не содержит объемного заряда, то концентрация избыточных электронов равна концентрации избыточных дырок:

После прекращения действия механизма, вызвавшего появление неравновесной концентрации носителей, происходит постепенное возвращение к равновесному состоянию. Процесс установления равновесия заключается в том, что каждый избыточный электрон при встрече с вакантным местом (дыркой) занимает его, в результате чего пара неравновесных носителей исчезает. Явление исчезновения пары носителей получило название рекомбинации. В свою очередь, возбуждение электрона из валентной зоны или примесного уровня, сопровождающееся появлением дырки, называется генерацией носителей заряда.

На рис. 1.9: G — это темп генерации, а R — темп рекомбинации свободных носителей заряда в собственном полупроводнике.

n

EC

ED

GR

EV p

Рис. 1.9. Генерация и рекомбинация свободных электронов и дырок в полупроводниках